Berechnung angenäherter Intensitätswerte Raman

Berechnung angenäherter Intensitätswerte Raman-aktiver Molekülschwingungen mit Hilfe eines modifizierten CNDO/II-Verfahrens
P. Bleckmann
Abt. Theoretische Organische Chemie der Universität Dortmund
(Z. Naturforsch. 29 a, 1485 — 1488 [ 1 9 7 4 ] ; eingegangen am 14. Juni 1974)
An Approximate
Calculation
of Raman Intensities
by Means of a Modified
CNDO/II
Method
The line intensities in Raman spectra of molecules are determined by means of a perturbation
calculation. For this purpose the vibrating molecule was considered under the conditions of static
electric fields causing the perturbation in directions parallel to the axis of a Cartesian co-ordinate
system of the molecule. T h e calculated perturbation terms are inserted into the Hartree-Fock Operator used in the C N D O / I I - t h e o r y 6 . This calculation yields the induced dipole moment as a
function of the normal coordinate Q, from which the polarizability change upon Q is obtained.
Die Aufnahme vollständiger Raman- und Infrarotspektren im gesamten Frequenzbereich von ca.
20 — 4000 c m - 1 ist heute dank der Laser-RamanSpektroskopie und der Fern-Infrarot-Interferometer
im allgemeinen nicht mehr schwierig. Die Auswertung der in den Spektren enthaltenen Informationen
über Struktureigenschaften von Molekülen ist bisher aber nicht eindeutig auszuführen. Es gibt unendlich viele verschiedene Sätze von Kraftkonstanten, aus denen sich das gleiche Frequenz-Spektrum
berechnen läßt. Bei Molekülen mit einer größeren
Zahl von Atomen tritt zusätzlich das Problem auf,
welche beobachtete Bande welcher berechneten Frequenz zuzuordnen ist. Man kann erwarten, daß die
Zuordnung von Frequenzen und die Ermittlung des
physikalisch sinnvollen Satzes von Kraftkonstanten
erleichtert wird, wenn man gleichzeitig mit den Frequenzen auch die Intensitäten und die Polarisationseigenschaften der Schwingungen auswertet. Aus
diesem Grunde bemüht man sich seit langem, Intensitäten von Raman- und Infrarot-aktiven Schwingungen zu bestimmen 2 . Eine Näherungsmethode
zur Berechnung von Raman- und Infrarotintensitäten liefert die ,Valenzoptische Theorie' 3 ' 4 . Der
Nachteil dieser Theorie liegt in der Annahme, daß
sich Polarisierbarkeits- und Dipolmomentsänderungen additiv aus Bindungsparametern zusammensetzen. Dieses Modell berücksichtigt damit nicht die
sich bei den Schwingungen ändernden Wechselwirkungen zwischen den Kernen und Elektronen im
gesamten Molekül. Um diese Wechselwirkungen bei
Intensitätsberechnungen zu berücksichtigen, müssen
quantenmechanische Berechnungsmethoden angewandt werden. Segal und Klein 5 haben gezeigt, daß
man Infrarot-Intensitäten mit Hilfe des CNDO-
Verfahrens 6 ermitteln kann, indem man die Änderung des Moleküldipolmomentes während der Normalschwingung berechnet. Von uns wurde diese
Methode mit Erfolg angewendet bei der Zuordnung
einiger im Spektrum eng zusammenliegender IRBanden zu berechneten Frequenzen des Hexamethylbenzols 7 .
Für die Bestimmung der Raman-Intensitäten von
Molekülschwingungen muß die Polarisierbarkeit
des Moleküls als Funktion der Normalkoordinaten
berechnet werden. Die Berechnung der Polarisierbarkeit im nichtausgelenkten Zustand ist — zum
Teil auch unter Anwendung halbempirischer quantenchemischer Verfahren — kürzlich beschrieben
worden 8; 9 . Die Ableitungen der Polarisierbarkeit
nach den Normalkoordinaten der symmetrischen
Valenz-Schwingungen von Molekülen und Ionen
wurden von Long und Plane 10 und von Lippincott
und Nagarajan 11 an Hand des sogenannten DeltaFunktions-Modells berechnet12.
Zur Bildung der Ableitung öajdQ der Polarisierbarkeit a nach der Normalkoordinate Q muß die
absolute Größe von Q bestimmt werden. Die von
uns angewandte Methode zur Frequenzberechnung
liefert für jede berechnete Frequenz der Wellenzahl
v eine genormte Eigenvektormatrix L%\ die die
Auslenkungen für jedes Atom i in einem kartesischen Koordinatensystem enthält13. Um diese Werte
auf die Quantentheoretischen Amplituden14 umzurechnen, gehen wir aus von der Gleichung
n h
r(*> = ] /
xn,m
I/o
2 i/f - '
\ 8 rr- M cv
die die Amplitude Xn,m des linearen Oszillators
beim Übergang
| n—m| = 1
Dieses Werk wurde im Jahr 2013 vom Verlag Zeitschrift für Naturforschung
in Zusammenarbeit mit der Max-Planck-Gesellschaft zur Förderung der
Wissenschaften e.V. digitalisiert und unter folgender Lizenz veröffentlicht:
Creative Commons Namensnennung-Keine Bearbeitung 3.0 Deutschland
Lizenz.
This work has been digitalized and published in 2013 by Verlag Zeitschrift
für Naturforschung in cooperation with the Max Planck Society for the
Advancement of Science under a Creative Commons Attribution-NoDerivs
3.0 Germany License.
Zum 01.01.2015 ist eine Anpassung der Lizenzbedingungen (Entfall der
Creative Commons Lizenzbedingung „Keine Bearbeitung“) beabsichtigt,
um eine Nachnutzung auch im Rahmen zukünftiger wissenschaftlicher
Nutzungsformen zu ermöglichen.
On 01.01.2015 it is planned to change the License Conditions (the removal
of the Creative Commons License condition “no derivative works”). This is
to allow reuse in the area of future scientific usage.
1486
P. Bleckmann • Intensitätswerte Raman-aktiver Molekülschwingungen
(n, m: Quantenzahlen der Energieeigenwerte En
und Em) beschreibt. Der genormte Eigenvektor
Lx * ergibt sich daraus zu
Für ein Feld in Richtung der z-Achse ergibt sich
daher für die Hauptdiagonalelemente der Matrix
F':
T(v) _T(v)
I xy
x«,»W/
'-'X —
FQQ=
Der Faktor D ^ ist also der Wert, mit dem man
die berechneten Eigenvektorkomponenten zu multiplizieren hat, um die ,Quantentheoretische Amplitude' zu erhalten. Für ein Molekül mit A Atomen
ergibt sich damit für
beim Übergang von
m = 0 nach n = 1 :
D(r)
8 Tl2 c v 2 M-, [ {L{p)lx
Z
A
EZ
.
Hierbei ist
die z-Komponente des Positionsvektors des Atoms A. Die Nebendiagonalelemente
von F' setzen wir den von Pople und Segal 6 eingeführten Hybridisierungstermen gleich. So ergibt
sich für ein Atom A der zweiten Periode in einem
Feld in z-Richtung:
k
=
—
Fqq = ~ ( ? 2 s A M ?2p« A ) •
+ {L(x^)iy + (Z// } )L]
V(L{p)itX\
[L{p)i,y-,
{L(p)Uz
= berechnete Komponenten der Eigenvektormatrix L ^ für die Auslenkungen des z'-ten Atoms in die Richtungen x, y,
z für die Frequenz der Wellenzahl v; Mi = Masse
des i-ten Atoms.].
In dem hier beschriebenen Verfahren zur Bestimmung der Ableitungen daik/dQj {o.ik = Komponente des Polarisierbarkeitstensors; Qj = j-te
Normalkoordinate)
wurde
die
halbempirische
CNDO/II-Theorie 6 mit der Störung durch ein
homogenes, statisches elektrisches Feld kombiniert.
Hierbei wird vorausgesetzt, daß die für den Fall des
statischen Feldes berechneten Polarisierbarkeitsänderungen während der einzelnen Normalschwingungen näherungsweise in demselben Verhältnis
stehen, wie man es auch erhielte unter der Bedingung des in Wirklichkeit bei der Aufnahme des
Raman-Spektrums angewandten elektrischen Wechselfeldes. Daher können die ermittelten Werte nur
für den ,Nicht-Resonanzfall', also bei Anregung mit
Licht aus einem Spektralbereich außerhalb von Absorptionsbanden als representativ angesehen werden. Für ein statisches homogenes elektrisches Feld
lautet der Beitrag des Feldes im Hamilton-Operator
des Moleküls:
Die Funktionen q2s und q2pz
sind Slater-Orbitale
des 2s- und des 2p2-Zustandes am Atom A (z =
Elektronenortsvektor). Die Terme F'qQ und F'qq'
werden kombiniert mit den Matrixelementen des
Hartree-Fock-Operators, die in unserem Verfahren
nach der CNDO/II-Theorie 6 berechnet werden. Man
erhält danach für den Einfluß eines elektrischen Feldes in z-Richtung die folgenden Ausdrücke (Bezeichnungen nach Pople und Segal 6 ) :
Fqq = Uqq + ( P A A
-
I
+
Pqq)
2
B(*A)
7AA
(PBB
Fqq = ß°\B Sqq' — iPqq'
7 AB
yAB
-
VAB)
- Z A
EZ ;
- ( <72sJ 2 ' q'2vz
A
) .
Die Durchführung der Intensitätsberechnung sei am
Beispiel der Molekülschwingungen des Cyclopropenons dargestellt. Man legt zweckmäßigerweise die
Achsen des kartesischen Koordinatensystems in die
Richtungen der Hauptpolarisierbarkeiten des Moleküls (Abbildung 1). Die Störung wird dann jeweils
F' = e 2 r,. E .
k
(E = Feldstärke;
= Positionsvektor des k-ten
Elektrons; e = Ladung eines Elektrons.)
Die Kernbeiträge im elektrischen Feld werden dabei nicht berücksichtigt, da deren Einfluß auf die
Polarisierbarkeitsänderung
als
vernachlässigbar
klein angesehen werden muß. Der Wellenzahlbereich des eingestrahlten Lichtes ( ~ 20 000 c m " 1 )
liegt genügend weit außerhalb des Spektralbereiches
der Schwingungsbanden (0 — 4000 c m - 1 ) .
Abb.
1.
Cyclopropenon (Orientierung des Moleküls
kartesischen Koordinatensystem).
im
durch ein Feld in x-, in y- und in z-Richtung hervorgerufen, und zwar für das nicht ausgelenkte Molekül und für das im Sinne der Normalkoordinaten
um den Betrag Z) (v) L ( d e f o r m i e r t e Molekül. Die
berechneten induzierten Dipolmomente fix, [J.y und
1487 P. Bleckmann • Intensitätswerte Raman-aktiver Molekülschwingungen
tuz sind mit den Feldstärken Ex, Ey und Ez verknüpft durch die Beziehung
Px \ / CLxx axy ijz \ / Ex
Pv 1 = 1 avx *yy *yz JI Ey
UZ
1
\ AZX
AZY
OLZZ }
\ E
Z
(a ik = Komponente des Polarisierbarkeitstensors).
Abbildung 2 soll zeigen, daß das Symmetrieverhalten des Tensors der Polarisierbarkeitsänderung
richtig wiedergegeben wird. Für die antisymmetrische CH-Valenzschwingung der Frequenz v =
3066 c m - 1 in der Rasse B2 (Punktgruppe: Cgv),
bei der die Tensorkomponente a yz moduliert wird,
erhält man die in Abb. 2 dargestellte Abhängigkeit
der induzierten Dipolmomente piy und }xz von der
Richtung des elektrischen Feldvektors. Für die Ableitungen am Nulldurchgang erhält man Werte ungleich Null gemäß dem Symmetrieverhalten nur für
die Beziehungen
m
und
( t y y ß Q ) 0=
(dctyz/ÖQ)
0 Ey
0
E
Z
und
y = \ [ (a x x - ayy)2
+ {ayy - a z z ) 2 + ( a ' „ +
6 (a'xy
+
axx)2]
alz
+a'lz)
(Quadrat der Ableitung der Anisotropie y nach der
Normalkoordinate Qj)
und unter der Bedingung, daß die Polarisierbarkeitsänderung
(da/dQ)0Q=(^-ju0)/E
( ( «d, u0 sind berechnete durch das Feld E induzierte Dipolmomente des deformierten und des
nicht-deformierten Moleküls) für den Bereich der
berechneten Quantentheoretischen Amplitude Q bestimmt wird, ergibt sich bei Anregung durch den
elektrischen Feldvektor senkrecht zur Einstrahlungsrichtung
Sj± =
16 ?z*(v0 - Vj)4
a
1 — exp { —he Vj/k T} ffiQi( i
45 Yi
+
) ,
bei Anregung parallel zur Einstrahlungsrichtung
16 .i 4 (v 0 — Vj)*
gjQnhy?)
1 — exp { — h c Vj/k T)
.
Die geforderte Beziehung
(Ableitung der mittleren Polarisierbarkeit a nach
der Normalkoordinate Qj)
(P0: Wellenzahl der Erregerstrahlung; Vj: Wellenzahl der /'-ten Normalschwingung;
Entartungsgrad; Qj: Amplitude).
Die Ergebnisse der Berechnung sind in Abb. 3
im Vergleich zum gemessenen Spektrum 15 zeichnerisch dargestellt. Die Banden des berechneten Spektrums sind in Dreiecksform mit gleicher Basislänge
für alle Frequenzen gezeichnet worden. Die Höhen
der Dreiecke entsprechen den berechneten relativen
Intensitätswerten.
In Abb. 3 b erscheinen die berechneten Bandenhöhen der totalsymmetrischen Schwingungen (in
Abb. 3 b mit X bezeichnet) als zu klein im Ver-
a)
b)
(Sazy/dQ)0=
(dayz/dQ)0
ist angenähert erfüllt.
Zur Intensitätsberechnung wird der mittlere Streukoeffizient S/j in der Raumwinkeleinheit für ein
einzelnes nichtorientiertes Molekül bestimmt (1).
ÖÖk
cmmol -sr
ÖQ
(ok = Wirkungsquerschnitt).
i- (axx + a'yy + a zz )
Mit
Verlauf der Komponente py für Feld
(| Ez | = 3,35• 10 4 [g 1 /* c m - 1 / 1 s e c - 1 ] ) .
A b b . 2.
in
z-Richtung
Verlauf der Komponente pz für Feld
(| Ey | = 3 , 3 5 • 1 0 4 [ g ^ c m - 1 / » s e c " 1 ] ) .
in
Abhängigkeit des induzierten Dipolmomentes von der Normalkoordinate Q der antisymmetrischen
schwingung von Cyclopropenon (v = 3066 c m - * ) im äußeren elektrischen Feld.
y-Richtung
CH-Valenz-
1488
P. Bleckmann • Intensitätswerte Raman-aktiver Molekülschwingungen
l l l l , i , . . j, . i . . i
LaJ
1
" ' 3'bo' ' ' 20J0Ö '
1000
11
1
,,,
Abb.
3.
u
m-1
0
2
3
4
5
6
7
8
(92sa \ z\q-2vzA)
. . . J . I . . 1 ,, „ 1 ,1,, L . . .
Vergleich: Gemessenes Raman-Spektrum (3 a)
Berechnetes Raman-Spektrum (3 b) von Cyclopropenon.
gleich zu den entsprechenden Banden des gemessenen Spektrums (Abb. 3 a). Diese Abweichung ist
zurückzuführen auf Unzulänglichkeiten der beschriebenen Berechnungsmethode: Bei ebenen Molekülen
werden für Schwingungen, deren Auslenkungen nur
in der Molekülebene liegen, Polarisierbarkeiten
senkrecht zur Ebene mit Null berechnet. Damit
1
gehen auch die Ableitungen da zz /6Q der Polarisierbarkeit a zz (totalsymmetrische Rasse) nach der
Normalkoordinate Q mit Null in die Gleichungen
für die Raman-Intensitäten ein. Dieser Nachteil
folgt aus der Definition der s.p-Hybridisierungsterme 6 . Für die Hybridisierung senkrecht zur Molekülebene (z-Richtung) werden die Werte der Integrale
J. Brandmüller u. E. H. Moser, Einführung in die Ramanspektroskopie, Darmstadt 1962.
H. A. Zzymanski, Raman Spectroscopy, Plenum Press,
New York 1970.
M. V. Vol'kenshtein, Dokl. Acad. Nauk. SSSR 30, 784
[1941],
M. V. Vol'kenshtein u. M. A. El'Yashevich, J. Phys. 7,
101 [1944].
G. A. Segal u. M. Klein, J. Chem. Phys. 47, 4236 [1967].
J. A. Pople u. G. A. Segal, J. Chem. Phys. 43, S 136
[1965].
D. Bougeard. P. Bleckmann u. B. Schräder, Ber. Bunsenges. physik. Chem. 77, 1059 [1973].
N. S. Hush u. M. L. Williams, Chem. Phys. Letters 5, 507
[1970].
(qo Sa ,
= s" u n ( l
prFunktion am Atom A)
gleich Null bei Nichtauslenkung der Atome in zRichtung. Im Rahmen der Aveiteren Entwicklung des
Verfahrens soll dieser Nachteil durch geeignete Korrekturen behoben werden. Darüber und über die
Anwendung des Verfahrens auf die Intensitätsberechnung von Raman-aktiven Schwingungen komplizierterer Moleküle und organischer Molekülkristalle soll in einer Reihe weiterer Arbeiten berichtet werden.
9
10
11
12
13
14
15
H. Meyer u. A . Schweig, Theor. Chim. Acta 29, 375
[1973],
T. V. Long u. R. A. Plane, J. Chem. Phys. 43, 1144
[1968].
E. R. Lippincott u. G. Nagarajan, Bull. Soc. Chim. Beiges.
7 4 , 5 5 1 [1965].
J. Tang u. A . C. Albrecht, Raman Spectroscopy, Edited by
H. A. Szymanski, New York, London 1970.
P. Bleckmann u. B. Schräder, Ber. Bunsenges. physik.
Chem. 75, 1279 [1971].
R. Becker, Theorie der Elektrizität, 2. Band, Stuttgart
1959.
P. H. Finseth, Ph. D. Thesis, Pittsburgh 1973; F. A. Miller, persönliche Mitteilung; R. Schubert, A. Ansmann, P.
Bleckmann u. B. Schräder, in Vorbereitung.